Recuerde que el factor de Boltzmann nos permitió determinar la razón de la probabilidad de que un sistema se encuentra en un estado con energía e 1 a la probabilidad de que el sistema está en un estado de energía e 2 si el sistema está en contacto térmico con un depósito a temperatura t. La relación fue Ahora queremos generalizar esto a un sistema que está en contacto térmico y difusivo con un depósito. Considere el siguiente sistema Vamos a N sea el número de partículas en S , que tiene un correo de energía S . Deje que el número total de partículas sea N 0, y la energía total por T 0. A continuación, el número de partículas en el depósito es T 0 - e S . Al igual que antes, podemos definir la probabilidad de que el sistema de S está en un estado asociado con la energía e S y tiene N partículas para ser es decir, la probabilidad es proporcional al número de estados accesibles a los tiempos de depósito, el número de estados accesibles al sistema. Bt si especifica que el sistema está en un cierto estado asociado con la energía e S , esto sólo se convierte en y así la relación de probabilidades convierte ( 12.1) Todavía tenemos que determinar g ( T -e S , N 0- N ). Recordemos que lo que la probabilidad se convierte donde Ds = s ( T 0-e 1, N 0- N 1) - s ( T 0-e 2 N 0- N 2). Desde el depósito es grande en comparación con el sistema, podemos calcular la entropía del reservorio que se y, por tanto, a la primera orden (12.2) puede conseguir la forma final mediante el uso de las definiciones y. El Ds convierte (12.3) y así la relación de las probabilidades se convierte (12.4) llamar a un término de la forma exp [ ,,,0],( N me ) /t] un factor de Gibbs. Podemos determinar la probabilidad absoluta por la normalización de la probabilidad. Procediendo como antes, obtenemos (12.5) donde Z se llama la gran suma, o la suma de Gibbs, y se define como (12.6) Podemos utilizar (12.5) para encontrar el valor esperado de las diversas me
Gibbs Sum
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